閆國華，馮叔陽

(中國民航大學(xué)航空工程學(xué)院，天津 300300)

1 引言

隨著大涵道比渦扇發(fā)動(dòng)機(jī)的廣泛應(yīng)用，作為現(xiàn)代渦扇發(fā)動(dòng)機(jī)主要噪聲源之一的噴流噪聲已經(jīng)降低到與風(fēng)扇噪聲相當(dāng)?shù)牧考?jí)[1]。但隨著國際民航組織(International Civil Aviation Organization，ICAO) 開始采用更加嚴(yán)厲的第五階段噪聲標(biāo)準(zhǔn)[2]，我國國產(chǎn)大飛機(jī)也將面臨更嚴(yán)峻的適航審定。因此在建立自己的擁有噪聲預(yù)測(cè)評(píng)估能力的民用航空器噪聲審定技術(shù)研究體系方面，在整機(jī)噪聲中依舊占主導(dǎo)地位的噴流寬頻噪聲依舊是研究重點(diǎn)，

對(duì)噴流噪聲的產(chǎn)生機(jī)理、噪聲預(yù)測(cè)以及降噪手段等方面的探索有很多的理論和實(shí)驗(yàn)研究。TAM、VISWANATHAN等人[3][4]揭示了亞音速噴流噪聲的產(chǎn)生主要是由于湍流的摻混導(dǎo)致的。Kawai S[5]等分析了亞音速到超音速下自由剪切層的不穩(wěn)定性對(duì)噴管整體基礎(chǔ)流場(chǎng)的影響。Samimy[6]等人對(duì)Tab齒形的降噪原理進(jìn)行分析，揭示了鋸齒產(chǎn)生的對(duì)旋渦對(duì)噴管流場(chǎng)剪切層內(nèi)的摻混的增加作用。NASA開展多項(xiàng)實(shí)驗(yàn)[7][9]，在消聲室對(duì)一系列不同鋸齒結(jié)構(gòu)小型噴嘴(Small Metal Chevron Nozzles)在不同測(cè)試條件下進(jìn)行噪聲測(cè)量，這一系列試驗(yàn)既取得了噴管流場(chǎng)的時(shí)均值和湍流脈動(dòng)量的信息，也得到了噴管遠(yuǎn)場(chǎng)檢測(cè)點(diǎn)的噪聲總聲壓級(jí)和頻譜信息，其實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)常被用來檢驗(yàn)噴流噪聲預(yù)測(cè)方法的可靠性和精度。

通常使用兩種計(jì)算方法來計(jì)算預(yù)測(cè)噴流噪聲，一種基于半經(jīng)驗(yàn)公式的預(yù)測(cè)模型，如SAE算法[10]、Pao算法[11]和Stone算法[12]等。二是基于聲類比的數(shù)值計(jì)算方法，如基于FW-H方程的Ligthill聲類比方法[13]以及考慮流體可壓縮性的Mohring聲類比[14]。盡管半經(jīng)驗(yàn)?zāi)Ｐ驮诳焖僭u(píng)估噪聲級(jí)方面具有先天的優(yōu)勢(shì)，但是其無法精確的解析噪聲頻譜結(jié)構(gòu)，不能對(duì)噪聲的產(chǎn)生機(jī)理進(jìn)行分析，且有嚴(yán)格的使用范圍。如今，伴隨著計(jì)算機(jī)技術(shù)的發(fā)展，數(shù)值計(jì)算已經(jīng)漸漸成為了計(jì)算噴流噪聲的主流方法。

采用計(jì)算流體力學(xué)(Computational Fluid Dynamics，CFD) 和計(jì)算航空聲學(xué)( Computational Aeronautical Acoustics，CAA) 混合方法對(duì)噴管進(jìn)行噪聲數(shù)值計(jì)算[15]。首先對(duì)噴管的噴流流場(chǎng)進(jìn)行瞬態(tài)數(shù)值計(jì)算，在瞬態(tài)流場(chǎng)的計(jì)算結(jié)果的基礎(chǔ)上提取噴流噪聲體聲源，對(duì)其進(jìn)行聲傳播計(jì)算，得到近場(chǎng)和遠(yuǎn)場(chǎng)的聲學(xué)求解，并采用 NASA 的實(shí)驗(yàn)數(shù)據(jù)[7]對(duì)流場(chǎng)以及噪聲計(jì)算結(jié)果進(jìn)行對(duì)比驗(yàn)證。

2 噴管幾何模型

研究對(duì)象是NASA實(shí)驗(yàn)用的SMC002號(hào)4鋸齒小型金屬噴管[7]，根據(jù) NASA 提供的噴管數(shù)據(jù)完成建模，其三維模型如圖1所示。噴管為單流通通道的收縮噴管，尺寸如圖2所示，噴管進(jìn)口直徑65.85mm，出口直徑53.6mm，出口安裝4個(gè)Chevron型鋸齒，齒長32mm，齒彎角5°。

圖1 噴管模型

圖2 噴管尺寸

3 噴流流場(chǎng)數(shù)值計(jì)算

3.1 流場(chǎng)計(jì)算方法

精確的流場(chǎng)解析是聲學(xué)仿真的基礎(chǔ)，為了保證流場(chǎng)計(jì)算量適中以及流場(chǎng)計(jì)算的精度要求。瞬態(tài)噴流流場(chǎng)的計(jì)算選擇介于直接求解N-S方程和雷諾時(shí)均模擬之間大渦模擬(LES)，來提取噴流噪聲聲源。LES首先將N-S 方程進(jìn)行濾波處理，其中對(duì)平均流動(dòng)影響較大的大尺度量渦流通過N-S方程直接求解，而主要起耗散作用的小尺度渦流因其各項(xiàng)同性的特點(diǎn)，則通過亞格子模型求解，從而保證流場(chǎng)解析的精度。

(1)

其中由濾波操作而得到的大尺度量定義為

(2)

式中積分遍布整個(gè)流體域，G(r，x)是空間濾波函數(shù)，噴流流場(chǎng)的小尺度運(yùn)動(dòng)的尺寸和結(jié)構(gòu)由其決定。

將過濾函數(shù)作用于N-S方程，得到紊流的控制方程

(3)

(4)

3.2 流體計(jì)算域及網(wǎng)格

為保證噴流流場(chǎng)充分發(fā)展，以半徑為500 mm、長2070 mm的圓柱體作為噴流計(jì)算域，將SMC002噴管包裹。采用結(jié)構(gòu)網(wǎng)格對(duì)計(jì)算域進(jìn)行六面體網(wǎng)格劃分，噴流流通區(qū)域進(jìn)行O型拓?fù)?。為了滿足大渦模擬計(jì)算要求，設(shè)置壁面附面層第一層網(wǎng)格距離y+值為1，使得第一個(gè)網(wǎng)格位于湍流粘性底層區(qū)域。為了更好捕捉噴管出口剪切層內(nèi)的渦流，在噴管出口區(qū)域進(jìn)行局部加密，生成初始網(wǎng)格，總節(jié)點(diǎn)數(shù)184萬，總網(wǎng)格數(shù)190萬。計(jì)算域網(wǎng)格分布細(xì)節(jié)如圖3所示。

圖3 噴嘴周圍的網(wǎng)格

為了確定噴流流場(chǎng)瞬態(tài)計(jì)算中網(wǎng)格數(shù)量與計(jì)算結(jié)果之間的無關(guān)性，再準(zhǔn)備一種90萬數(shù)量網(wǎng)格和150萬數(shù)量網(wǎng)格，分別對(duì)三種不同密度網(wǎng)格進(jìn)行試算，監(jiān)測(cè)出口中心線馬赫數(shù)并進(jìn)行比較，結(jié)果如圖4所示。稀疏網(wǎng)格計(jì)算結(jié)果與初始網(wǎng)格和加密網(wǎng)格結(jié)果有微小差別，而初始網(wǎng)格與加密網(wǎng)格計(jì)算結(jié)果幾乎相同。因此，初始網(wǎng)格可以滿足LES計(jì)算需求。

圖4 網(wǎng)格無關(guān)性驗(yàn)證

3.3 邊界條件及求解設(shè)置

為了加快噴流流場(chǎng)的收斂，首先使用RNGk-e模型進(jìn)行穩(wěn)態(tài)噴流流場(chǎng)計(jì)算，將此穩(wěn)態(tài)流場(chǎng)作為LES瞬態(tài)求解的物理初場(chǎng)。選取NASA實(shí)驗(yàn)中的冷噴流實(shí)驗(yàn)來確定邊界條件[7]，具體邊界條件如下：

1) 進(jìn)口邊界條件：噴嘴入口采用壓力入口，進(jìn)口總壓178200 Pa，總溫288.15 K；

2) 出口邊界條件：噴嘴出口采用壓力出口，總壓97700 Pa，總溫280.2 K；

3) 遠(yuǎn)場(chǎng)邊界條件：遠(yuǎn)場(chǎng)采用壓力遠(yuǎn)場(chǎng)，總溫總壓與出口邊界條件相同。

3.4 流場(chǎng)計(jì)算結(jié)果

圖5為SMC002噴流速度時(shí)均分布云圖，其中噴口流速達(dá)到297.773 m/s，接近 NASA[7]實(shí)驗(yàn)要求的出口流速0.9馬赫的工況。由此可見，該實(shí)驗(yàn)為亞音速無限空間內(nèi)淹沒射流。整個(gè)噴流流場(chǎng)可大致劃分為三段，混合區(qū)包括了保持與噴管出口速度相當(dāng)?shù)膭?shì)流核心以及混合層，其中勢(shì)流核心區(qū)長度0.25 m；過渡區(qū)域內(nèi)即為時(shí)均速度衰減區(qū)，這一區(qū)域內(nèi)噴流速度急速衰減到100 m/s左右，區(qū)域長度與混合區(qū)大致相同；之后即為流體自維持流動(dòng)的充分發(fā)展區(qū)，流體保持低速流動(dòng)。

圖5 SMC002噴流流場(chǎng)結(jié)構(gòu)

圖6為SMC002噴流湍流動(dòng)能的時(shí)均分布云圖，可以明顯看出勢(shì)力核心區(qū)域湍流動(dòng)能極小，可視為層流流動(dòng)區(qū)域；而整個(gè)混合區(qū)域內(nèi)圍繞在勢(shì)流核心周圍的混合層為強(qiáng)湍流區(qū)域，中間區(qū)域湍流動(dòng)能最大，并一直向后延神，并超過勢(shì)流核心區(qū)延伸到過渡區(qū)內(nèi)，強(qiáng)湍流區(qū)域圍繞勢(shì)流核心上下對(duì)稱，沿軸線方向面積增大，在過渡區(qū)內(nèi)開始衰減，在最后的充分發(fā)展區(qū)維持低水平狀態(tài)。

圖6 SMC002噴流湍流動(dòng)能結(jié)構(gòu)

圖7是噴口出口截面時(shí)均速度云圖，噴流高速區(qū)域在兩鋸齒之間向外部低速區(qū)域擴(kuò)散，相比于鋸齒頂尖由噴流最大速度到外界靜止空氣間巨大的速度梯度，高速噴流從兩鋸齒之間逐漸地向外滲出，兩鋸齒之間的流體速度梯度減小。Chevron型鋸齒有效的增大了噴流面積，從而起到了更好的摻混作用。

圖7 噴管出口速度云圖

圖7為噴管出口截面的湍流動(dòng)能云圖，鋸齒頂尖湍流動(dòng)能極小，而強(qiáng)湍流區(qū)域出現(xiàn)鋸齒兩邊，沿鋸齒頂尖的軸向?qū)ΨQ，并在兩個(gè)鋸齒之間開始向外部衰減擴(kuò)散，只要的湍流分布區(qū)域向兩鋸齒之間集中。

圖8 噴管出口截面湍流動(dòng)能云圖

在定常計(jì)算基礎(chǔ)上進(jìn)行瞬態(tài)計(jì)算，圖9噴管出口附近渦量云圖，噴管出口之后，高速氣流與外部低速氣流形成了脫落渦，渦流主要分布在混合區(qū)的混合層內(nèi)和過渡層和充分發(fā)展層內(nèi)，及渦流集中強(qiáng)湍流區(qū)域以及湍流擴(kuò)散區(qū)域內(nèi)，勢(shì)流核心區(qū)域內(nèi)渦流分布不大，整體的渦流伴隨氣流向后高速流動(dòng)；圖10為噴管出口截面渦量云圖，出口處，高速氣流與外部低速氣流之間形成了強(qiáng)烈的剪切環(huán)，渦流集中大聲在兩鋸齒之間，向四周擴(kuò)散。

圖9 噴管出口附近的渦量云圖

圖10 噴管出口截面渦量云圖

由此可見，高速射流噴入靜止空間，強(qiáng)烈沖擊靜止空氣，與其進(jìn)行了急劇的摻混，高速的噴流氣體與周圍靜止空氣形成了環(huán)形的混合層，混合層內(nèi)的渦流帶來強(qiáng)烈湍流，渦流伴隨高速流體向后流動(dòng)衰減，湍流也在過渡發(fā)展區(qū)之后開始衰減；而鋸齒的加入，增大了兩鋸齒間的摻混，也使得兩鋸齒間的渦流增大，湍流增大。

圖11為瞬態(tài)0.025 LES計(jì)算的噴管出口之后中心線速度分布曲線。其中縱坐標(biāo)u/Uj為噴流速度u與噴流最大速度Uj的比值，橫坐標(biāo)X/Dj為噴口出口中心向方向距離X與噴口出口直徑Dj的比值。與NASA實(shí)驗(yàn)[7]SMC002號(hào)噴管結(jié)果進(jìn)行對(duì)比，可以看出，LES方法的計(jì)算結(jié)果在靠近噴口出口的位置與實(shí)驗(yàn)值符合得更好，即核心區(qū)和實(shí)驗(yàn)結(jié)果吻合更好。

圖11 SMC002噴管中心線速度分布

4 聲場(chǎng)計(jì)算

4.1 CFD/CAA 混合求解流程

CFD計(jì)算得到產(chǎn)生聲源的流場(chǎng)脈動(dòng)量，以此為基礎(chǔ)進(jìn)行CAA聲傳播計(jì)算，完成聲場(chǎng)求解。基于瞬態(tài)CFD和CAA聯(lián)合求解氣動(dòng)噪聲已經(jīng)成為成熟且廣泛使用的計(jì)算方法。圖12為混合數(shù)值算法求解噴流噪聲的基本流程圖。

圖12 聲場(chǎng)求解流程圖

SMC002號(hào)噴管聲學(xué)求解過程如下：

1) 使用LES方法進(jìn)行噴流瞬態(tài)流場(chǎng)計(jì)算，獲得噴流流場(chǎng)密度、速度矢量；

2) 利用瞬態(tài)流場(chǎng)密度、速度矢量進(jìn)行時(shí)域的噴流噪聲體生源提取，在Actran中icfd模塊完成；

3) 利用離散傅里葉變換( Discrete Fourier Transform，DFT)，將時(shí)域的聲源信號(hào)變換到頻域信號(hào)；

4) 將噴流噪聲的聲源點(diǎn)集映射到聲學(xué)網(wǎng)格，基于Ligthill聲類比理論進(jìn)行噴流噪聲聲場(chǎng)求解。

4.2 Ligthill聲類比方法

考慮到流動(dòng)和聲場(chǎng)的耦合以及方程的非線性給求解帶來困難，因此將聲學(xué)現(xiàn)象假設(shè)為線性問題，把聲場(chǎng)分為近場(chǎng)聲源區(qū)域和遠(yuǎn)場(chǎng)聲傳播區(qū)域，使流動(dòng)與聲場(chǎng)相分離。由此從N-S方程得到Ligthill方程

(5)

對(duì)(5)進(jìn)行頻域轉(zhuǎn)[16]換得

(6)

式(6)中：ω為頻率；Tij為Ligthill應(yīng)力張量，可表示為：

(7)

式(7)中：v為流體流速；c0為靜止介質(zhì)的聲速；p為流體壓力；xij為空間固定坐標(biāo)。對(duì)(7)式進(jìn)行有限元變分離散化即可得到以下聲學(xué)解

(8)

4.3 離散傅里葉變換

由于聲傳播的計(jì)算是以頻域形式進(jìn)行的，因此，必須將時(shí)域的噴流體聲源進(jìn)行離散傅里葉變換，公式如下

(9)

式(9)中，N為非定常流場(chǎng)采樣的時(shí)間步數(shù)；Qn為頻域信號(hào)，qk為時(shí)域信號(hào)。

4.4 聲學(xué)網(wǎng)格和聲學(xué)計(jì)算域

近場(chǎng)聲壓采用有限元計(jì)算噴流噪聲聲源以及近場(chǎng)聲傳播，遠(yuǎn)場(chǎng)場(chǎng)點(diǎn)采用無限元插值求解，從而精確求解整個(gè)噴流噪聲聲場(chǎng)。

4.4.1 網(wǎng)格尺度

4.4.2 聲學(xué)計(jì)算域

在有限元計(jì)算區(qū)域，以流體計(jì)算域作為聲源區(qū)；并向外增加10層網(wǎng)格區(qū)域，以此區(qū)域?yàn)槁晜鞑^(qū)域，將聲傳播區(qū)域邊界面全部定義為無限元邊界，噪聲沒有能量損耗以及反射，全透射傳播出去。聲學(xué)近場(chǎng)有限元計(jì)算域如圖13所式。

圖13 聲學(xué)計(jì)算域

聲學(xué)遠(yuǎn)場(chǎng)區(qū)域部分，按照NASA實(shí)驗(yàn)要求建立遠(yuǎn)場(chǎng)場(chǎng)點(diǎn)[7]。噴流為軸向X軸，徑向?yàn)閅Z方向。在XY平面，以噴口出口中心為圓點(diǎn)，2.54 m為半徑，在180°范圍內(nèi)每隔10°建立19個(gè)遠(yuǎn)場(chǎng)聲壓接收點(diǎn)，如圖14所示。

圖14 遠(yuǎn)場(chǎng)場(chǎng)點(diǎn)示意圖

4.5 聲場(chǎng)計(jì)算結(jié)果

近場(chǎng)噪聲聲壓級(jí)如圖15所示。與流場(chǎng)結(jié)果對(duì)比可以看出，聲壓級(jí)比較大地方集中在噴流混合區(qū)域內(nèi)，特別是勢(shì)流核心周圍的強(qiáng)湍流區(qū)域的混合層內(nèi)，相比于核心勢(shì)流的聲壓，混合層的聲壓級(jí)要高其10dB以上。噴管出口的混合層內(nèi)，大量渦量間的相互作用產(chǎn)生各種脈動(dòng)量，因此強(qiáng)烈脈動(dòng)湍流造成了噴流噪聲的產(chǎn)生。整體噴流噪聲沿著噴流方向發(fā)展，聲壓集中分布區(qū)域與湍流動(dòng)能較大區(qū)域比較耦合，噴流噪聲實(shí)質(zhì)上反應(yīng)了噴流湍流混合過程的渦旋變化。但是伴隨頻率升高，整體聲壓級(jí)逐漸降低，聲壓級(jí)的分布也更均勻。

圖15 近場(chǎng)聲壓級(jí)

噴管出口近場(chǎng)聲壓級(jí)如圖16所示，可以明顯看出，聲壓級(jí)較高的地方集中在兩鋸齒之間周圍，圍繞齒缺處形成環(huán)狀，并向外擴(kuò)散。在1500.94 Hz下，鋸齒之間周圍聲壓級(jí)達(dá)到最大143 dB，而齒頂尖區(qū)域只有119 dB；2501.56 Hz下，鋸齒之間周圍聲壓級(jí)達(dá)到最大144d B，而齒頂尖區(qū)域只有121 dB；3302.6 Hz下，鋸齒之間周圍聲壓級(jí)達(dá)到最大130 dB，而齒頂尖區(qū)域只有110 dB；4552.85 Hz下，鋸齒之間周圍聲壓級(jí)達(dá)到最大124 dB，而齒頂尖區(qū)域只有109 dB；由此可見兩鋸齒相比于鋸齒頂尖，鋸齒周圍聲壓級(jí)要高20 dB左右。隨著頻率升高，噴管出口整體聲壓級(jí)減小，而鋸齒與齒頂尖的聲壓差距也有所減小。對(duì)比噴管出口的流場(chǎng)結(jié)果以看出，強(qiáng)聲壓區(qū)域同樣于強(qiáng)湍流區(qū)域耦合；而鋸齒的安裝則大大增加了流場(chǎng)的摻混，使得流場(chǎng)的大尺度渦量破碎成小尺度渦量，從而使得齒頂尖噪聲減小。

圖17為遠(yuǎn)場(chǎng)場(chǎng)點(diǎn)噪聲總聲壓級(jí)(OSPL)指向性圖。噪聲總聲壓級(jí)越靠近噴流流動(dòng)方向越大，正對(duì)噴口方向的噴流噪聲可達(dá)113 dB，從30°到120°范圍內(nèi)聲壓級(jí)變化平穩(wěn)，在105 dB上下浮動(dòng)。

圖16 噴口出口近場(chǎng)聲壓級(jí)

圖17 噪聲指向性特征圖

取場(chǎng)點(diǎn)中0°、60°、90°、120°、150°為主要測(cè)量點(diǎn)，其頻譜圖如圖18所示。其中，正對(duì)噴流方向的0°場(chǎng)點(diǎn)各個(gè)頻率下的聲壓級(jí)都是最大。可以看出，整個(gè)噴流噪聲聲壓級(jí)較大的部分都集中在2000 Hz以下的中低頻段；2000Hz到8000 Hz段噪聲變化平穩(wěn)；而從8000Hz以上開始，聲壓級(jí)急劇衰減，高頻段噪聲因其在空氣中容易被損耗有明顯降低。

圖18 主要測(cè)量點(diǎn)的噪聲頻譜曲線

為驗(yàn)證結(jié)果準(zhǔn)確型，取4個(gè)主要場(chǎng)點(diǎn)與文獻(xiàn)[7]的實(shí)驗(yàn)結(jié)果進(jìn)行對(duì)比。使用實(shí)驗(yàn)中不同極坐標(biāo)角度下的場(chǎng)點(diǎn)總聲壓級(jí)(OSPL)進(jìn)行驗(yàn)證，數(shù)值計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)值的結(jié)果比較如表1所示。

表1 數(shù)據(jù)對(duì)比與計(jì)算誤差

由表1可見，數(shù)值計(jì)算結(jié)構(gòu)大多小于實(shí)驗(yàn)值，但是最大誤差不超過3.5%，且大部分結(jié)果都偏小，出現(xiàn)此誤差的原因可能是計(jì)算量的限制，使得在噴流流場(chǎng)的瞬態(tài)仿真計(jì)算上，網(wǎng)格不夠密，從而無法捕獲更破碎的渦，脈動(dòng)渦量的計(jì)算誤差從而使得聲學(xué)仿真計(jì)算出現(xiàn)誤差。但在航空器噪聲適航噪聲評(píng)估的工程計(jì)算上，這個(gè)計(jì)算精度可以接受。

5 結(jié)論

1)文章綜合非定常噴流流場(chǎng)數(shù)值模擬方法、Ligthill聲類比方法、有限元結(jié)合無限元方法實(shí)現(xiàn)并完成了對(duì)單通道的Chevron型鋸齒噴管噴流噪聲聲輻射數(shù)值模擬，相比于適航上常用的半經(jīng)驗(yàn)公式以及傳統(tǒng)基于FW-H方程的聲輻射數(shù)值模擬，能夠得到近場(chǎng)噪聲結(jié)果，以及詳細(xì)聲輻射特性，并且與流場(chǎng)信息得到更好的耦合，可以為發(fā)動(dòng)機(jī)噪聲結(jié)構(gòu)設(shè)計(jì)提供參考。

2)噴流產(chǎn)生噪聲的重要原因是高速氣流沖擊周圍靜止空氣，形成的湍流帶來了強(qiáng)烈脈動(dòng)量形成噪聲，噴流噪聲主要在噴流流場(chǎng)中的混合層內(nèi)產(chǎn)生，渦量大的地方湍流動(dòng)能大，同時(shí)噴流噪聲大。

3)Chevron型鋸齒的安裝使得噴管的噴流出口與外界靜止空氣的接觸面積增大，摻混增大，兩鋸齒之間湍流動(dòng)能相比于齒頂尖增大，脈動(dòng)量也增大，在中地頻段，齒頂尖聲壓級(jí)比鋸齒之間聲壓級(jí)小20 dB左右。

4)噴流噪聲主要是低頻噪聲，并且具有明顯指向型，指向噴流流動(dòng)方向，在遠(yuǎn)場(chǎng)噪聲計(jì)算方面，噴流噪聲數(shù)值計(jì)算結(jié)果與實(shí)驗(yàn)結(jié)果相比，誤差小于3.5%，結(jié)果可靠。可用來進(jìn)行飛機(jī)發(fā)動(dòng)機(jī)噴流噪聲預(yù)測(cè)，為噴管設(shè)計(jì)以及航空器噪聲適航審定提供參考。